Effektive Masse

Die effektive Masse wird in Analogie zum zweiten Newtonschen Gesetz definiert (${\displaystyle a={\tfrac {1}{m}}\cdot F}$, Beschleunigung gleich Kraft pro Masse). Eine quantenmechanische Beschreibung des Kristall-Elektrons in einem äußeren elektrischen Feld E liefert die Bewegungsgleichung

${\displaystyle a={\frac {1}{\hbar ^{2}}}{\frac {\mathrm {d} ^{2}\varepsilon }{\mathrm {d} k^{2}}}\cdot qE}$,

wobei a die Beschleunigung, ${\displaystyle \hbar }$ die reduzierte Planck-Konstante, k die Wellenzahl der dem Elektron zugeschriebenen Bloch-Funktion (oft etwas lax als Impuls bezeichnet, da ${\displaystyle p=\hbar k}$ der Quasiimpuls des Teilchens ist), ${\displaystyle \varepsilon (k)}$ die Energie als Funktion von k (die Dispersionsrelation), und q die Ladung des Elektrons sind. Ein freies Elektron im Vakuum hingegen würde die Beschleunigung

${\displaystyle a={\frac {1}{m_{\mathrm {e} }}}\cdot qE}$

erfahren. Somit beträgt die effektive Masse m* des Elektrons im Kristall

${\displaystyle m^{*}=\hbar ^{2}\left[{\frac {\mathrm {d} ^{2}\varepsilon }{\mathrm {d} k^{2}}}\right]^{-1}}$.

Für ein freies Teilchen ist die Dispersionsrelation quadratisch, und somit wäre die effektive Masse dann konstant (und gleich der tatsächlichen Elektronenmasse). In einem Kristall ist die Situation komplexer: Die Dispersionsrelation ist im Allgemeinen nicht quadratisch, was zu einer geschwindigkeitsabhängigen effektiven Masse führt, s. a. bei der Bandstruktur. Das Konzept der effektiven Masse ist deshalb am nützlichsten im Bereich von Minima oder Maxima der Dispersionsrelation, wo sie durch quadratische Funktionen angenähert werden kann. Die effektive Masse ist also proportional zur inversen Krümmung der Bandkante. Die interessante Physik des Halbleiters spielt sich in einem Minimum des Leitungsbandes (Krümmung positiv = effektive Masse der Elektronen positiv) und in einem Maximum des Valenzbandes (Krümmung negativ = effektive Masse der Elektronen negativ) ab. Einem Loch ordnet man die negative effektive Elektronenmasse im Valenzband zu, die somit wieder positiv ist.

Bei Elektronenenergien weit weg von solchen Extrema kann die effektive Masse auch im Leitungsband negativ oder sogar unendlich werden (siehe Gunn-Effekt). Man kann sich diese auf den ersten Blick eigenartige Eigenschaft im Wellenbild durch die Bragg-Reflexion im eindimensionalen Gitter erklären: Mit der Bragg-Bedingung

${\displaystyle \ 2d\sin \theta =n\lambda }$

für die Reflexion an den Ionen„ebenen“, ${\displaystyle \theta =90^{\circ }}$ und ${\displaystyle \lambda =2\pi /k}$ folgt

${\displaystyle k={\frac {n\pi }{d}}}$.

Für kleine Beträge von ${\displaystyle k}$ wird die Bedingung kaum erfüllt, die Elektronen bewegen sich entsprechend ihrer freien Masse m_e. Für größere Beträge von k wird zunehmend reflektiert, bis effektiv keine Beschleunigung durch ein elektrisches Feld möglich ist. Jetzt ist ${\displaystyle m^{*}=\infty }$. Bei noch größeren k-Werten führt eine Beschleunigung durch ein externes Feld durch die Wirkung der internen Kräfte (Wechselwirkung mit Phononen im Teilchenbild) unter Umständen zu einer Beschleunigung entgegengesetzt zur erwarteten Richtung, die effektive Masse ist folglich negativ.

Durch Modifikation der Energie-Impuls-Relation ${\displaystyle \varepsilon (k)}$ der Atome in einem Bose-Einstein-Kondensat gelang es 2017, ihnen in einem gewissen Impulsbereich eine negative effektive Masse (gemäß der obigen Formel) zu geben.[1] Die Autoren schreiben klar von „effektiver Masse“, Spekulationen über die Erzeugung von „negativer Masse“ als solcher (wie etwa in Spiegel Online[2]) erscheinen derzeit unbegründet.

Für Elektronen im Leitungsband gilt bei einer Temperatur von ${\displaystyle T=1{,}4\,\mathrm {K} }$ nahe dem absoluten Nullpunkt:

Formelzeichen	Effektive Masse
${\displaystyle m_{1}^{*}}$	${\displaystyle 0{,}19\,m_{\mathrm {e} }}$
${\displaystyle m_{2}^{*}}$	${\displaystyle 0{,}19\,m_{\mathrm {e} }}$
${\displaystyle m_{3}^{*}}$	${\displaystyle 0{,}91\,m_{\mathrm {e} }}$

Die zwei gleichen Massen ${\displaystyle m_{1}^{*}=m_{2}^{*}}$ nennt man transversale Masse ${\displaystyle m_{\mathrm {t} }}$ und ${\displaystyle m_{3}^{*}}$ longitudinale Masse ${\displaystyle m_{\mathrm {l} }}$.
Die Zustandsdichtemasse (${\displaystyle N=6}$) bei ${\displaystyle T=4{,}2\,\mathrm {K} }$ ist ${\displaystyle m_{d}=1{,}06\,m_{\mathrm {e} }}$, bei ${\displaystyle T=300\,\mathrm {K} }$ ist sie ${\displaystyle m_{d}=1{,}09\,m_{\mathrm {e} }}$.[3] Die Leitfähigkeitsmasse bei ${\displaystyle T=1{,}4\,\mathrm {K} }$ ist ${\displaystyle m_{c}=0{,}26\,m_{\mathrm {e} }}$.

Im Valenzband gibt es auf Grund von Spin-Bahn-Wechselwirkung (${\displaystyle l=1,s=1/2}$) an der Bandkante zwei Subbänder. Das eine sind die schweren Löcher („heavy holes“ mit ${\displaystyle j=3/2}$ und ${\displaystyle m_{j}=\pm 3/2}$), das andere die leichten Löcher („light holes“ mit ${\displaystyle j=3/2}$ und ${\displaystyle m_{j}=\pm 1/2}$). Beide haben unterschiedliche effektive Massen, bei ${\displaystyle T=4{,}2\,\mathrm {K} }$ ist ${\displaystyle m_{\mathrm {hh} }=0{,}54\,m_{\mathrm {e} }}$ und ${\displaystyle m_{\mathrm {lh} }=0{,}15\,m_{\mathrm {e} }}$. Darüber hinaus gibt es noch ein weiteres Subband („split off band“ mit ${\displaystyle j=1/2}$), das energetisch abgesenkt gegenüber der Valenzbandkante ist. Bei ${\displaystyle T=4{,}2\,\mathrm {K} }$ ist ${\displaystyle m_{\mathrm {so} }=0{,}25\,m_{\mathrm {e} }}$. Die Zustandsdichtemasse des Valenzbands bei ${\displaystyle T=4{,}2\,\mathrm {K} }$ ist ${\displaystyle m_{d}=0{,}59\,m_{\mathrm {e} }}$ und bei ${\displaystyle T=300\,\mathrm {K} }$ ist sie ${\displaystyle m_{d}=0{,}81\,m_{\mathrm {e} }}$.[4]